Походження фотоелектричного ефекту в надпровідній кераміці YBa2Cu3O6.96

Дякуємо за відвідування nature.com. Ви використовуєте версію браузера з обмеженою підтримкою CSS. Для найкращого користування рекомендуємо використовувати новішу версію браузера (або вимкнути режим сумісності в Internet Explorer). Тим часом, щоб забезпечити постійну підтримку, ми відображаємо сайт без стилів та JavaScript.

Ми повідомляємо про помітний фотоелектричний ефект у кераміці YBa2Cu3O6.96 (YBCO) між 50 та 300 K, індукований опроміненням синім лазером, який безпосередньо пов'язаний з надпровідністю YBCO та межею YBCO-металевий електрод. Спостерігається зміна полярності напруги холостого ходу Voc та струму короткого замикання Isc, коли YBCO переходить з надпровідного стану в резистивний. Ми показуємо, що на межі надпровідник-нормальний метал існує електричний потенціал, який забезпечує силу розділення фотоіндукованих електронно-діркових пар. Цей потенціал межі розділу спрямовується від YBCO до металевого електрода, коли YBCO є надпровідним, і перемикається у протилежний напрямок, коли YBCO стає ненадпровідним. Походження потенціалу можна легко пов'язати з ефектом близькості на межі метал-надпровідник, коли YBCO є надпровідним, і його значення оцінюється як ~10–8 мВ при 50 K з інтенсивністю лазера 502 мВт/см2. Поєднання p-типу матеріалу YBCO у нормальному стані з n-типом матеріалу Ag-пасти утворює квазі-pn перехід, який відповідає за фотоелектричну поведінку кераміки YBCO за високих температур. Наші результати можуть прокласти шлях до нових застосувань фотонно-електронних пристроїв та пролити світло на ефект близькості на межі надпровідник-метал.

Фотоіндукована напруга у високотемпературних надпровідниках була описана на початку 1990-х років і з того часу широко досліджується, проте її природа та механізм залишаються нез'ясованими1,2,3,4,5. Тонкі плівки YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8, зокрема, інтенсивно вивчаються у вигляді фотоелектричних (ФЕ) елементів завдяки їх регульованій енергетичній забороненій зоні9,10,11,12,13. Однак високий опір підкладки завжди призводить до низької ефективності перетворення пристрою та маскує основні ФЕ властивості YBCO8. Тут ми повідомляємо про чудовий фотоелектричний ефект, індукований освітленням синім лазером (λ = 450 нм) у кераміці YBa2Cu3O6.96 (YBCO) між 50 та 300 K (Tc ~ 90 K). Ми показуємо, що ФЕ ефект безпосередньо пов'язаний з надпровідністю YBCO та природою межі YBCO-металевий електрод. Спостерігається зміна полярності напруги холостого ходу Voc та струму короткого замикання Isc, коли YBCO переходить з надпровідної фази в резистивний стан. Припускається, що на межі розділу надпровідник-нормальний метал існує електричний потенціал, який забезпечує силу розділення фотоіндукованих електронно-діркових пар. Цей потенціал межі розділу спрямовується від YBCO до металевого електрода, коли YBCO є надпровідним, і перемикається в протилежний напрямок, коли зразок стає ненадпровідним. Походження потенціалу може бути природним чином пов'язане з ефектом близькості14,15,16,17 на межі розділу метал-надпровідник, коли YBCO є надпровідним, і його значення оцінюється в ~10−8 мВ при 50 K з інтенсивністю лазера 502 мВт/см2. Поєднання p-матеріалу YBCO в нормальному стані з n-матеріалом Ag-паста утворює, найімовірніше, квазі-pn перехід, який відповідає за фотоелектричну поведінку кераміки YBCO при високих температурах. Наші спостереження пролили світло на походження фотоелектричного ефекту у високотемпературній надпровідній кераміці YBCO та проклали шлях для його застосування в оптоелектронних пристроях, таких як швидкі пасивні детектори світла тощо.

На рисунках 1a–c показано вольт-амперні характеристики керамічного зразка YBCO при 50 K. Без світлового освітлення напруга на зразку залишається нульовою зі зміною струму, як і можна очікувати від надпровідного матеріалу. Очевидний фотоелектричний ефект виникає, коли лазерний промінь спрямований на катод (рис. 1a): вольт-амперні криві, паралельні осі I, рухаються вниз зі збільшенням інтенсивності лазера. Очевидно, що існує негативна фотоіндукована напруга навіть без будь-якого струму (часто її називають напругою холостого ходу Voc). Нульовий нахил вольт-амперної кривої вказує на те, що зразок все ще є надпровідним під лазерним освітленням.

(a–c) та 300 K (e–g). Значення V(I) були отримані шляхом зміни струму від −10 мА до +10 мА у вакуумі. Для ясності представлена ​​лише частина експериментальних даних. a, Вольт-амперні характеристики YBCO, виміряні з лазерною плямою, розташованою на катоді (i). Усі криві вольт-амперної залежності (IV) є горизонтальними прямими лініями, що вказує на те, що зразок все ще є надпровідним при лазерному опроміненні. Крива рухається вниз зі збільшенням інтенсивності лазера, що вказує на наявність негативного потенціалу (Voc) між двома підводами напруги навіть при нульовому струмі. Криві вольт-амперної залежності залишаються незмінними, коли лазер спрямований на центр зразка при температурі 50 K (b) або 300 K (f). Горизонтальна лінія рухається вгору, коли анод освітлюється (c). Схематична модель переходу метал-надпровідник при 50 K показана на d. Вольт-амперні характеристики YBCO нормального стану при 300 K, виміряні з лазерним променем, спрямованим на катод та анод, наведені на e та g відповідно. На відміну від результатів при 50 K, ненульовий нахил прямих ліній вказує на те, що YBCO знаходиться в нормальному стані; значення Voc змінюються з інтенсивністю світла в протилежному напрямку, що вказує на інший механізм розділення зарядів. Можлива структура інтерфейсу при 300 K зображена на hj. Реальне зображення зразка з виводами.

Багатий на кисень YBCO у надпровідному стані може поглинати майже повний спектр сонячного світла завдяки дуже малій енергетичній забороненій зоні (Eg)9,10, створюючи тим самим електрон-діркові пари (e–h). Щоб створити напругу розімкнутого кола Voc шляхом поглинання фотонів, необхідно просторово розділити фотогенеровані eh пари, перш ніж відбудеться рекомбінація18. Негативний Voc відносно катода та анода, як показано на рис. 1i, свідчить про існування електричного потенціалу на межі розділу метал-надпровідник, який переміщує електрони до анода, а дірки – до катода. Якщо це так, то також повинен бути потенціал, спрямований від надпровідника до металевого електрода на аноді. Отже, позитивний Voc буде отримано, якщо освітлена область зразка поблизу анода. Крім того, не повинно бути фотоіндукованих напруг, коли лазерна пляма спрямована на області, далекі від електродів. Це, безумовно, так, як видно з рис. 1b,c!.

Коли світлова пляма рухається від катодного електрода до центру зразка (на відстані приблизно 1,25 мм від меж розділу), зі збільшенням інтенсивності лазера до максимального доступного значення не спостерігається жодної зміни кривих IV та жодного Voc (рис. 1b). Природно, цей результат можна пояснити обмеженим часом життя фотоіндукованих носіїв заряду та відсутністю сили розділення у зразку. Електронно-діркові пари можуть утворюватися щоразу, коли зразок освітлюється, але більшість пар e–h будуть анігільовані, і фотоелектричний ефект не спостерігатиметься, якщо лазерна пляма падає на ділянки, далеко від будь-якого з електродів. Переміщуючи лазерну пляму до анодних електродів, криві IV, паралельні осі I, рухаються вгору зі збільшенням інтенсивності лазера (рис. 1c). Подібне вбудоване електричне поле існує в контакті метал-надпровідник на аноді. Однак цього разу металевий електрод з'єднується з позитивним виводом тестової системи. Дірки, утворені лазером, виштовхуються до анодного виводу, і таким чином спостерігається позитивний Voc. Представлені тут результати надають вагомі докази того, що дійсно існує інтерфейсний потенціал, спрямований від надпровідника до металевого електрода.

Фотоелектричний ефект у кераміці YBa2Cu3O6.96 при 300 K показано на рис. 1e–g. Без світлового освітлення крива IV зразка являє собою пряму лінію, що перетинає початок координат. Ця пряма лінія рухається вгору паралельно початковій зі збільшенням інтенсивності лазерного випромінювання на катодних виводах (рис. 1e). Існує два граничні випадки, що становлять інтерес для фотоелектричного пристрою. Умова короткого замикання виникає, коли V = 0. Струм у цьому випадку називається струмом короткого замикання (Isc). Другим граничним випадком є ​​умова розімкнутого кола (Voc), яка виникає, коли R→∞ або струм дорівнює нулю. На рисунку 1e чітко видно, що Voc є позитивним і зростає зі збільшенням інтенсивності світла, на відміну від результату, отриманого при 50 K; тоді як спостерігається збільшення негативного Isc за величиною зі світловим освітленням, що є типовою поведінкою звичайних сонячних елементів.

Аналогічно, коли лазерний промінь спрямований на ділянки, віддалені від електродів, крива V(I) не залежить від інтенсивності лазера, і фотоелектричний ефект не спостерігається (рис. 1f). Подібно до вимірювання при 50 K, криві IV рухаються у протилежному напрямку при опроміненні анодного електрода (рис. 1g). Всі ці результати, отримані для цієї пастоподібної системи YBCO-Ag при 300 K з лазерним опроміненням у різних положеннях зразка, узгоджуються з потенціалом розділу фаз, протилежним тому, що спостерігається при 50 K.

Більшість електронів конденсується в куперівських парах у надпровідному YBCO нижче температури переходу Tc. Перебуваючи в металевому електроді, всі електрони залишаються в сингулярній формі. Існує великий градієнт густини як для сингулярних електронів, так і для куперівських пар поблизу межі метал-надпровідник. Сингулярні електрони з основними носіями заряду в металевому матеріалі дифундують в область надпровідника, тоді як куперівські пари з основними носіями заряду в області YBCO дифундують в область металу. Оскільки куперівські пари, що несуть більше зарядів і мають більшу рухливість, ніж сингулярні електрони, дифундують з YBCO в область металу, позитивно заряджені атоми залишаються, що призводить до виникнення електричного поля в області просторового заряду. Напрямок цього електричного поля показано на схематичній діаграмі рис. 1d. Падаюче фотонне освітлення поблизу області просторового заряду може створювати eh пари, які будуть розділені та зміщені, створюючи фотострум у напрямку зворотного зміщення. Як тільки електрони виходять з вбудованого електричного поля, вони конденсуються в пари та течуть до іншого електрода без опору. У цьому випадку Voc має протилежну полярність до попередньо встановленої та відображає негативне значення, коли лазерний промінь спрямований на область навколо негативного електрода. За значенням Voc можна оцінити потенціал на межі розділу: відстань між двома підводами напруги d становить ~5 × 10−3 м, товщина межі розділу метал-надпровідник, di, повинна бути того ж порядку величини, що й довжина когерентності надпровідника YBCO (~1 нм)19,20, візьмемо значення Voc = 0,03 мВ, потенціал Vms на межі розділу метал-надпровідник оцінюється як ~10−11 В при 50 K з інтенсивністю лазера 502 мВт/см2, використовуючи рівняння,

Хочемо наголосити, що фотоіндуковану напругу неможливо пояснити фототермічним ефектом. Експериментально встановлено, що коефіцієнт термоЕРС надпровідника YBCO становить Ss = 021. Коефіцієнт термоЕРС для мідних дротів знаходиться в діапазоні SCu = 0,34–1,15 мкВ/К3. Температуру мідного дроту в лазерній плямі можна підвищити на невелику величину 0,06 К з максимальною інтенсивністю лазера, доступною при 50 К. Це може створити термоелектричний потенціал 6,9 × 10−8 В, що на три порядки менше, ніж Voc, отриманий на рис. 1 (а). Очевидно, що термоелектричний ефект занадто малий, щоб пояснити експериментальні результати. Фактично, зміна температури, спричинена лазерним опроміненням, зникла б менш ніж за одну хвилину, тому внеском теплового ефекту можна безпечно знехтувати.

Цей фотоелектричний ефект YBCO за кімнатної температури показує, що тут задіяний інший механізм розділення зарядів. Надпровідний YBCO у нормальному стані є матеріалом p-типу з дірками як носіями заряду22,23, тоді як металева срібна паста має характеристики матеріалу n-типу. Подібно до pn-переходів, дифузія електронів у срібній пасті та дірок у кераміці YBCO формуватиме внутрішнє електричне поле, спрямоване до кераміки YBCO на межі розділу (рис. 1h). Саме це внутрішнє поле забезпечує силу розділення та призводить до позитивного Voc та негативного Isc для системи паста YBCO-Ag за кімнатної температури, як показано на рис. 1e. Як варіант, Ag-YBCO може утворювати p-тип Шотткі-перехід, який також призводить до потенціалу на межі розділу з такою ж полярністю, як у моделі, представленій вище24.

Для детального дослідження процесу еволюції фотоелектричних властивостей під час надпровідного переходу YBCO, були виміряні криві вольт-амперної залежності (ВАХ) зразка при 80 K з вибраними інтенсивностями лазера, що освітлюють катодний електрод (рис. 2). Без лазерного опромінення напруга на зразку залишається на нулі незалежно від струму, що вказує на надпровідний стан зразка при 80 K (рис. 2a). Подібно до даних, отриманих при 50 K, криві ВАХ, паралельні осі I, рухаються вниз зі збільшенням інтенсивності лазера, доки не буде досягнуто критичного значення Pc. Вище цієї критичної інтенсивності лазера (Pc) надпровідник переходить з надпровідної фази в резистивну фазу; напруга починає зростати зі струмом через появу опору в надпровіднику. В результаті крива ВАХ починає перетинатися з віссю I та віссю V, що спочатку призводить до негативного Voc та позитивного Isc. Тепер зразок, здається, знаходиться в особливому стані, в якому полярність Voc та Isc надзвичайно чутлива до інтенсивності світла; При дуже малому збільшенні інтенсивності світла Isc перетворюється з позитивного на негативне, а Voc - з негативного на позитивне значення, минаючи початок координат (високу чутливість фотоелектричних властивостей, зокрема значення Isc, до світлового освітлення можна чіткіше побачити на рис. 2b). При найвищій доступній інтенсивності лазера криві IV мають бути паралельними одна одній, що свідчить про нормальний стан зразка YBCO.

Центр лазерної плями розташований навколо катодних електродів (див. рис. 1i). a, криві вольт-амперної залежності (IV) YBCO, опроміненого лазером різної інтенсивності. b (зверху), залежність інтенсивності лазера від напруги холостого ходу Voc та струму короткого замикання Isc. Значення Isc неможливо отримати при низькій інтенсивності світла (< 110 мВт/см2), оскільки криві вольт-амперної залежності паралельні осі I, коли зразок знаходиться в надпровідному стані. b (знизу), диференціальний опір як функція інтенсивності лазера.

Залежність Voc та Isc від інтенсивності лазерного випромінювання при 80 K показано на рис. 2b (угорі). Фотовольтаїчні властивості можна розглянути у трьох областях інтенсивності світла. Перша область знаходиться між 0 та Pc, де YBCO є надпровідним, Voc є негативним і зменшується (абсолютне значення збільшується) з інтенсивністю світла, досягаючи мінімуму при Pc. Друга область знаходиться від Pc до іншої критичної інтенсивності P0, де Voc зростає, а Isc зменшується зі збільшенням інтенсивності світла, і обидва досягають нуля при P0. Третя область знаходиться вище P0, доки не буде досягнуто нормального стану YBCO. Хоча як Voc, так і Isc змінюються з інтенсивністю світла так само, як і в області 2, вони мають протилежну полярність вище критичної інтенсивності P0. Значення P0 полягає в тому, що фотовольтаїчний ефект відсутній, і механізм розділення зарядів якісно змінюється в цій конкретній точці. Зразок YBCO стає ненадпровідним у цьому діапазоні інтенсивності світла, але нормальний стан ще не досягнутий.

Очевидно, що фотоелектричні характеристики системи тісно пов'язані з надпровідністю YBCO та його надпровідним переходом. Диференціальний опір, dV/dI, YBCO показано на рис. 2b (внизу) як функція інтенсивності лазера. Як згадувалося раніше, накопичений електричний потенціал на межі розділу, зумовлений дифузією куперівських пар, переходить від надпровідника до металу. Подібно до того, що спостерігається при 50 K, фотоелектричний ефект посилюється зі збільшенням інтенсивності лазера від 0 до Pc. Коли інтенсивність лазера досягає значення трохи вище Pc, крива IV починає нахилятися, і починає проявлятися опір зразка, але полярність потенціалу межі розділу ще не змінюється. Вплив оптичного збудження на надпровідність досліджувався у видимому або ближньому ІЧ-діапазоні. Хоча основний процес полягає в розриві куперівських пар та руйнуванні надпровідності25,26, у деяких випадках перехід надпровідності може посилюватися27,28,29, можуть навіть бути індуковані нові фази надпровідності30. Відсутність надпровідності в точці Pc можна пояснити фотоіндукованим розривом пари. У точці P0 потенціал на межі розділу стає нульовим, що вказує на те, що щільність заряду з обох боків межі розділу досягає однакового рівня за цієї конкретної інтенсивності світлового освітлення. Подальше збільшення інтенсивності лазерного випромінювання призводить до руйнування більшої кількості куперівських пар, і YBCO поступово перетворюється назад на матеріал p-типу. Замість дифузії електронів і куперівських пар, характеристики межі розділу тепер визначають дифузією електронів і дірок, що призводить до зміни полярності електричного поля на межі розділу і, як наслідок, до позитивного Voc (пор. рис. 1d, h). При дуже високій інтенсивності лазерного випромінювання диференціальний опір YBCO насичується до значення, що відповідає нормальному стану, і як Voc, так і Isc мають тенденцію до лінійної зміни з інтенсивністю лазера (рис. 2b). Це спостереження показує, що лазерне опромінення YBCO в нормальному стані більше не змінюватиме його питомий опір і характеристики межі надпровідник-метал, а лише збільшуватиме концентрацію електронно-діркових пар.

Для дослідження впливу температури на фотоелектричні властивості, систему метал-надпровідник опромінювали на катоді синім лазером інтенсивністю 502 мВт/см2. Криві вольт-амперної характеристики (ВАХ), отримані за вибраних температур між 50 та 300 К, наведено на рис. 3a. Напруга холостого ходу Voc, струм короткого замикання Isc та диференціальний опір можуть бути отримані з цих кривих ВАХ і показані на рис. 3b. Без світлового освітлення всі криві ВАХ, виміряні за різних температур, проходять початок координат, як і очікувалося (вставка рис. 3a). Характеристики ВАХ різко змінюються зі збільшенням температури, коли система освітлюється відносно сильним лазерним променем (502 мВт/см2). За низьких температур криві ВАХ є прямими лініями, паралельними осі I, з від'ємними значеннями Voc. Ця крива рухається вгору зі збільшенням температури та поступово перетворюється на лінію з ненульовим нахилом при критичній температурі Tcp (рис. 3a (вгорі)). Здається, що всі криві ВАХ обертаються навколо точки в третьому квадранті. Voc збільшується від негативного значення до позитивного, тоді як Isc зменшується від позитивного до негативного значення. Вище початкової температури надпровідного переходу Tc для YBCO, крива IV змінюється дещо по-різному з температурою (внизу рис. 3a). По-перше, центр обертання кривих IV переміщується до першого квадранта. По-друге, Voc продовжує зменшуватися, а Isc збільшується зі збільшенням температури (верхня частина рис. 3b). По-третє, нахил кривих IV лінійно зростає з температурою, що призводить до позитивного температурного коефіцієнта опору для YBCO (внизу рис. 3b).

Температурна залежність фотоелектричних характеристик пастоподібної системи YBCO-Ag під впливом лазерного опромінення потужністю 502 мВт/см2.

Центр лазерної плями розташований навколо катодних електродів (див. рис. 1i). a, криві вольт-амперної характеристики (ВАХ), отримані від 50 до 90 K (зверху) та від 100 до 300 K (знизу) з кроком температури 5 K та 20 K відповідно. Вставка a показує характеристики ВАХ за кількох температур у темряві. Всі криві перетинають точку початку координат. b, напруга холостого ходу Voc та струм короткого замикання Isc (зверху) і диференціальний опір dV/dI YBCO (знизу) як функція температури. Температура переходу в надпровідне стан з нульовим опором Tcp не вказана, оскільки вона занадто близька до Tc0.

На рис. 3b можна розрізнити три критичні температури: Tcp, вище якої YBCO стає ненадпровідним; Tc0, при якій і Voc, і Isc стають нульовими, і Tc - початкова температура переходу YBCO у надпровідний стан без лазерного опромінення. Нижче за Tcp ~ 55 K опромінений лазером YBCO знаходиться в надпровідному стані з відносно високою концентрацією куперівських пар. Вплив лазерного опромінення полягає у зниженні температури переходу в надпровідний стан з нульовим опором з 89 K до ~55 K (внизу рис. 3b) шляхом зменшення концентрації куперівських пар, а також створення фотоелектричної напруги та струму. Збільшення температури також руйнує куперівські пари, що призводить до зниження потенціалу на межі розділу. Отже, абсолютне значення Voc стане меншим, хоча інтенсивність лазерного опромінення буде однаковою. Потенціал на межі розділу буде все меншим і меншим з подальшим підвищенням температури та досягне нуля при Tc0. У цій особливій точці немає фотоелектричного ефекту, оскільки немає внутрішнього поля для розділення фотоіндукованих електронно-діркових пар. Зміна полярності потенціалу відбувається вище цієї критичної температури, оскільки густина вільного заряду в срібній пасті більша, ніж в YBCO, і вона поступово переходить назад до матеріалу p-типу. Тут ми хочемо наголосити, що зміна полярності Voc та Isc відбувається одразу після переходу в надпровідний стан з нульовим опором, незалежно від причини переходу. Це спостереження вперше чітко показує кореляцію між надпровідністю та фотоелектричними ефектами, пов'язаними з потенціалом межі розділу метал-надпровідник. Природа цього потенціалу на межі розділу надпровідник-нормальний метал була предметом досліджень протягом останніх кількох десятиліть, але залишається багато питань, на які ще немає відповідей. Вимірювання фотоелектричного ефекту може виявитися ефективним методом для вивчення деталей (таких як його сила, полярність тощо) цього важливого потенціалу, а отже, пролити світло на ефект близькості при високій температурі надпровідності.

Подальше підвищення температури від Tc0 до Tc призводить до меншої концентрації куперівських пар та збільшення потенціалу на межі розділу, а отже, до більшого Voc. При Tc концентрація куперівських пар стає нульовою, а потенціал накопичення на межі розділу досягає максимуму, що призводить до максимального Voc та мінімального Isc. Швидке збільшення Voc та Isc (абсолютне значення) у цьому температурному діапазоні відповідає надпровідному переходу, який розширюється від ΔT ~ 3 K до ~34 K під дією лазерного опромінення інтенсивністю 502 мВт/см2 (рис. 3b). У нормальних станах вище Tc напруга холостого ходу Voc зменшується з температурою (верхня частина рис. 3b), подібно до лінійної поведінки Voc для звичайних сонячних елементів на основі pn переходів31,32,33. Хоча швидкість зміни Voc з температурою (−dVoc/dT), яка сильно залежить від інтенсивності лазера, набагато менша, ніж у звичайних сонячних елементів, температурний коефіцієнт Voc для переходу YBCO-Ag має той самий порядок величини, що й у сонячних елементів. Струм витоку p-n переходу для звичайного сонячного елемента збільшується зі збільшенням температури, що призводить до зменшення Voc зі збільшенням температури. Лінійні криві вольт-амперної залежності, що спостерігаються для цієї системи Ag-надпровідник, по-перше, через дуже малий потенціал розділу, а по-друге, через зворотне з'єднання двох гетеропереходів, ускладнюють визначення струму витоку. Тим не менш, дуже ймовірно, що та сама температурна залежність струму витоку відповідає за поведінку Voc, що спостерігається в нашому експерименті. Згідно з визначенням, Isc - це струм, необхідний для створення негативної напруги для компенсації Voc, щоб загальна напруга дорівнювала нулю. Зі збільшенням температури Voc стає меншим, тому для створення негативної напруги потрібно менше струму. Крім того, опір YBCO лінійно зростає з температурою вище Tc (внизу рис. 3b), що також сприяє меншому абсолютному значенню Isc при високих температурах.

Зверніть увагу, що результати, наведені на рис. 2 та 3, отримані шляхом лазерного опромінення області навколо катодних електродів. Вимірювання також були повторені з лазерною плямою, розташованою на аноді, і спостерігалися подібні характеристики вольт-амперної напруги (ВАХ) та фотоелектричні властивості, за винятком того, що в цьому випадку полярність Voc та Isc була зворотною. Всі ці дані вказують на механізм фотоелектричного ефекту, який тісно пов'язаний з межею надпровідник-метал.

Таким чином, були виміряні вольт-амперні характеристики (ВАХ) опроміненої лазером надпровідної пастової системи YBCO-Ag як функції температури та інтенсивності лазера. Помітний фотоелектричний ефект спостерігався в діапазоні температур від 50 до 300 K. Встановлено, що фотоелектричні властивості сильно корелюють з надпровідністю кераміки YBCO. Зміна полярності Voc та Isc відбувається одразу після фотоіндукованого переходу з надпровідного стану в ненадпровідний. Температурна залежність Voc та Isc, виміряна при фіксованій інтенсивності лазера, також показує чітку зміну полярності при критичній температурі, вище якої зразок стає резистивним. Розташовуючи лазерну пляму в різних частинах зразка, ми показуємо, що на межі розділу існує електричний потенціал, який забезпечує силу розділення фотоіндукованих електронно-діркових пар. Цей потенціал межі розділу спрямовується від YBCO до металевого електрода, коли YBCO є надпровідним, і перемикається в протилежний напрямок, коли зразок стає ненадпровідним. Походження потенціалу може бути природним чином пов'язане з ефектом близькості на межі розділу метал-надпровідник, коли YBCO є надпровідним, і оцінюється в ~10−8 мВ при 50 K з інтенсивністю лазера 502 мВт/см2. Контакт p-типу матеріалу YBCO в нормальному стані з n-типом матеріалу Ag-пасти утворює квазі-pn перехід, який відповідає за фотоелектричну поведінку кераміки YBCO за високих температур. Вищезазначені спостереження проливають світло на фотоелектричний ефект у високотемпературній надпровідній кераміці YBCO та прокладають шлях до нових застосувань в оптоелектронних пристроях, таких як швидкий пасивний детектор світла та детектор одиничних фотонів.

Експерименти з фотоелектричного ефекту були проведені на керамічному зразку YBCO товщиною 0,52 мм та прямокутною формою розміром 8,64 × 2,26 мм2, освітленому безперервним синім лазером (λ = 450 нм) з розміром лазерної плями радіусом 1,25 мм. Використання об'ємного, а не тонкоплівкового зразка дозволяє нам вивчати фотоелектричні властивості надпровідника без необхідності мати справу зі складним впливом підкладки6,7. Крім того, об'ємний матеріал може бути сприятливим завдяки його простому процесу приготування та відносно низькій вартості. Мідні дроти когерентно з'єднані зі зразком YBCO зі срібною пастою, утворюючи чотири круглі електроди діаметром близько 1 мм. Відстань між двома електродами напруги становить близько 5 мм. вольт-амперні характеристики зразка вимірювалися за допомогою вібраційного магнітометра зразка (VersaLab, Quantum Design) з кварцовим вікном. Для отримання вольт-амперних кривих використовувався стандартний чотирипровідний метод. Відносне положення електродів та лазерної плями показано на рис. 1i.

Як цитувати цю статтю: Ян, Ф. та ін. Походження фотоелектричного ефекту в надпровідній кераміці YBa2Cu3O6.96. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).

Чанг, К.Л., Кляйнхаммес, А., Моултон, В.Г. та Тестарді, Л.Р. Заборонені симетрією лазерно-індуковані напруги в YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).

Квок, Х.С., Чжен, Дж.П. та Донг, С.Ю. Походження аномального фотоелектричного сигналу в Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).

Ван, Л.П., Лін, Дж.Л., Фенг, К.Р. та Ван, Г.В. Вимірювання лазерно-індукованих напруг надпровідного Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).

Тейт, К.Л. та ін. Перехідні лазерно-індуковані напруги в плівках YBa2Cu3O7-x за кімнатної температури. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).

Квок, Х.С. та Чжен, Дж.П. Аномальна фотоелектрична реакція в YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).

Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Фотогенерована інжекція носіїв діркового заряду в YBa2Cu3O7−x в оксидній гетероструктурі. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).

Асакура, Д. та ін. Фотоемісійне дослідження тонких плівок YBa2Cu3Oy під дією світлового освітлення. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).

Ян, Ф. та ін. Фотоелектричний ефект гетеропереходу YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb, відпаленого при різному парціальному тиску кисню. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).

Амінов, Б.А. та ін. Двощілинна структура в монокристалах Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).

Кабанов, В.В., Демсар, Й., Подобнік, Б. та Михайлович, Д. Динаміка релаксації квазічастинок у надпровідниках з різними структурами щілин: теорія та експерименти з YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).

Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ та Shen, BG Випрямляючі властивості гетеропереходу YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).

Камарас, К., Портер, К.Д., Досс, М.Г., Герр, С.Л. та Таннер, Д.Б. Екситонне поглинання та надпровідність в YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).

Ю, Г., Хігер, А. Дж. та Стакі, Г. Перехідна фотоіндукована провідність у напівпровідникових монокристалах YBa2Cu3O6.3: пошук фотоіндукованого металевого стану та фотоіндукованої надпровідності. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).

Макміллан, В.Л. Тунельна модель ефекту надпровідної близькості. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).

Герон, С. та ін. Ефект надпровідної близькості, досліджений на мезоскопічному масштабі довжини. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).

Аннунціата, Г. та Манске, Д. Ефект близькості з нецентросиметричними надпровідниками. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).

Qu, FM та ін. Сильний ефект надпровідної близькості в гібридних структурах Pb-Bi2Te3. Sci. Rep. 2, 339 (2012).

Чапін, Д.М., Фуллер, К.С. та Пірсон, Г.Л. Новий кремнієвий фотоелемент з p-n переходом для перетворення сонячного випромінювання в електричну енергію. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).

Томімото, К. Вплив домішок на довжину надпровідної когерентності в монокристалах YBa2Cu3O6.9, легованих Zn або Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).

Андо, Ю. та Сегава, К. Магнітоопір недвійникових монокристалів YBa2Cu3Oy у широкому діапазоні легування: аномальна залежність довжини когерентності від діркового легування. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).

Обертеллі, С.Д. та Купер, Дж.Р. Систематика термоелектричної потужності високотемпературних оксидів. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).

Сугай, С. та ін. Зсув імпульсу когерентного піку та режиму фононів LO, що залежить від щільності носіїв, у високотемпературних надпровідниках p-типу. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).

Нодзіма, Т. та ін. Відновлення дірок та накопичення електронів у тонких плівках YBa2Cu3Oy за допомогою електрохімічного методу: докази наявності металевого стану n-типу. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).

Тунг, Р.Т. Фізика та хімія висоти бар'єру Шотткі. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).

Сай-Халаш, Г.А., Чі, К.К., Дененштейн, А. та Лангенберг, Д.Н. Вплив динамічного розриву зовнішніх пар у надпровідних плівках. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).

Нієва, Г. та ін. Фотоіндуковане посилення надпровідності. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).

Кудінов В.І. та ін. Стійка фотопровідність у плівках YBa2Cu3O6+x як метод фотолегування до металевої та надпровідної фаз. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).

Манковський, Р. та ін. Нелінійна динаміка кристалічної решітки як основа для підвищеної надпровідності в YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).

Фаусті, Д. та ін. Світлоіндукована надпровідність у купраті зі смугастим упорядкуванням. Science 331, 189–191 (2011).

Ель-Адаві, М.К. та Аль-Нуайм, І.А. Температурна функціональна залежність летких органічних сполук (ЛОС) для сонячного елемента залежно від його ефективності – новий підхід. Опріснення 209, 91–96 (2007).

Вернон, С.М. та Андерсон, В.А. Температурні ефекти в кремнієвих сонячних елементах з бар'єром Шотткі. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).

Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Температурна залежність параметрів фотоелектричних пристроїв на основі полімер-фулеренових сонячних елементів за робочих умов. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).

Цю роботу було підтримано Національним фондом природничих наук Китаю (грант № 60571063), Фундаментальними дослідницькими проектами провінції Хенань, Китай (грант № 122300410231).

Ф.Й. написав текст статті, а М.Й.Х. підготував керамічний зразок YBCO. Ф.Й. та М.Й. провели експеримент та проаналізували результати. Ф.Г.К. керував проєктом та науковою інтерпретацією даних. Усі автори рецензували рукопис.

Ця робота ліцензована за міжнародною ліцензією Creative Commons Attribution 4.0. Зображення або інші сторонні матеріали в цій статті включені до ліцензії Creative Commons статті, якщо не зазначено інше в посиланнях на джерело; якщо матеріал не включено до ліцензії Creative Commons, користувачам потрібно буде отримати дозвіл від власника ліцензії на відтворення матеріалу. Щоб переглянути копію цієї ліцензії, відвідайте http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/

Ян, Ф., Хан, М. та Чанг, Ф. Походження фотоелектричного ефекту в надпровідній кераміці YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504

Надсилаючи коментар, ви погоджуєтеся дотримуватися наших Умов та Правил спільноти. Якщо ви знайдете щось образливе або невідповідне нашим умовам чи правилам, будь ласка, позначте це як неприйнятне.